Многофотонный предел

Многофотонный предел. Противоположный предел общей формулы Келдыша реализуется при относительно малой напряженности поля лазерного излучения, или большой его частоте, когда выполняется условие 7 1. В этом случае из (2.33) получаем (для поля линейной поляризации) [c.39]

Метод кулоновской поправки. В многофотонном пределе ионизации корректный учет поля атомного остова в конечном состоянии в рамках модели Келдыша нереалистичен. Здесь лучше численными методами вычислять многофотонный матричный элемент с известными атомными волновыми функциями дискретного и непрерывного спектра и вычислять вероятность многофотонной ионизации на основе золотого правила Ферми . Так же можно поступать и при вычислении составных матричных элементов для надпороговой ионизации. [c.44]

Ультрафиолетовое излучение KrF -лазера с энергией фотона 5,2 эВ и длительностью импульса 0,5 ПС использовалось в работе [8.16] для определения пороговых значений интенсивности излучения для образования различных многозарядных ионов инертных газов. Пороговое значение интенсивности определялось как величина, при которой выход данных многозарядных ионов соответствует полной вероятности образования этих ионов, равной 10 . Все экспериментальные данные соответствуют многофотонному пределу 7 1 и субатомной интенсивности излучения (отметим, что атомная интенсивность для ионов значительно выше, чем для атомов, из-за большей энергии связи). Рассчитанная динамика образования многозарядных ионов показана на рис. 8.9. Она основана на указанных выше экспериментальных данных, оцен- [c.211]

Теоретическое описание процесса одновременного отрыва нескольких электронов. Первое, что надо отметить, обращаясь к теорети ческому описанию процесса одновременного отрыва нескольких электро нов от атома в многофотонном пределе 7> 1 — какое-либо систематическое описание этого процесса в настоящее время отсутствует. Однако, несмотря на это пессимистическое заключение, представляют определенный интерес те данные, которые могут быть полезны для создания последовательной теории одновременного отрыва нескольких электронов. [c.220]

Последний процесс, на который надо обратить внимание — это процесс нелинейной ионизации молекул в поле излучения оптического диапазона частот. Тот же масштаб величины потенциалов ионизации молекул, как и атомов, аналогичный характер электронных спектров — все это давало основание предполагать, что и процессы нелинейной ионизации должны носить аналогичный характер как в случае атомов, так и в случае молекул. Однако уже первый эксперимент по нелинейной ионизации молекул в поле оптического диапазона частот [11.34] указал на существенно более сложный характер процесса взаимодействия молекулы с излучением. В этом эксперименте, где объектом была простейшая молекула водорода, было обнаружено в многофотонном пределе (7 > 1), что выходы ионов Н и Н+ примерно одинаковы. Сам факт наблюдения ионов Н+ указал [c.293]

В идеальной реализации метод встречных пучков позволяет проводить многофотонную спектроскопию газа (пара) с разрешением, определяемым лишь шириной спектра лазерного излучения или, в пределе, естественной шириной атомных уровней. Принцип метода встречных пучков состоит в том, что исследуемое состояние т возбуждается из состояния п в результате поглощения двух фотонов частоты а> — 8т — 8п)/2 из двух пучков излучения, распространяющихся строго навстречу друг другу. При этом закон сохранения энергии для любого атома в ансамбле имеет вид [c.53]

В случае многофотонных переходов время жизни электрона в виртуальных состояниях с энергией Е1+КНш определяется величиной неопределенности AEi, равной т.н. дефекту энергии, т.е. разностью энергии Е + КШх) и энергией Е какого-либо связанного состояния в атомном спектре. Исходя из спектров связанных состояний атомов, величина дефекта энергии AEi лежит в интервале от 20 эВ до значения порядка естественной ширины уровня г 10 эВ. Соответственно времена жизни электрона в виртуальных состояниях лежат в пределах от 10 с (это атомное время) до 10 с. [c.15]

Динамический эффект Штарка оказывает влияние не только на процесс ионизации в многофотонном предельном случае, но и в противоположном туннельном пределе. Сдвиг энергии основного состояния атома необходимо учитывать при вычислении вероятности туннельной ионизации [4.62] и при вычислении пороговой интенсивности излучения, при которой возникает надбарьерный развал атома [4.63]. Следует отметить, что сдвиг энергии основного состояния атома в низкочастотном поле (оцениваемый по статической поляризуемости) существенно различается для различных атомов. [c.109]

Таким образом, граница по напряженности поля, до которой доминирует прямой пороговый процесс многофотонной ионизации атомов, лежит при существенно меньшей напряженности поля, чем Fq., и не является единой для всех атомов и всех частот излучения. Экспериментальные данные и расчеты (разд. 5.5-5.7) показывают, что она лежит в пределах (10 -10 )Fa, т.е. 5 10 -5 10 В/см. Поэтому все, что будет говориться ниже о прямом пороговом процессе многофотонной ионизации атомов, будет относиться к достаточно малым напряженностям поля, когда доминирует прямой процесс ионизации. [c.112]

Экспериментальные данные о многофотонных сечениях процесса ио низации атомарных ионов приведены лишь в одной работе [8.49] для случая ионизации атомов благородных газов. Помимо больших ошибок экспери мента, эти данные в принципе являются лишь приближенными, так как в процедуре вычисления использовались два упрощающих предположения 1) все процессы ионизации являются прямыми пороговыми процессами, идущими из основного состояния иона 2) все степени нелинейности соот ветствуют таким переходам. Расчет сечений, измеренных таким образом в этой работе по приближенной квазиклассической формуле (см. разд. 2.2), хорошо описывающей ионизации атомов и ионов, дает величины сечений, согласующиеся с экспериментом в пределах порядка величины. Отметим, что такая, на первый взгляд, малая точность в величинах многофотонных сечений обуславливает достаточно высокую точность в величине пороговой [c.224]

Из соотношений (3.16-3.17) легко оценить, что при типичной для ла зерного излучения оптической частоте ш (х 0,1а а и субатомной (а тем более атомной и сверхатомной) напряженности поля амплитуда колебаний электрона сравнима с боровским радиусом или превышает его, а энергия колебаний (1 кол) превышает энергию связи электрона в атоме Ei, Исходя из выражения для параметра адиабатичностн 7 (1.5) видно, что такие боль шие значения акол и (1 кол) соответствуют туннельному пределу 7 < 1, а в многофотонном пределе 7 > 1 величины акол < и (1 кол) < так что возможные столкновения колеблющегося электрона с атомами и ионами существенной роли не играют. [c.72]

Выше, в гл. V и VI в многофотонном пределе выделены прямой (гл. V) и резонансный (гл. VI) процессы ионизации. Однако на этом содержание многофотонного предельного случая не исчерпывается. При напряженности внешнего электромагнитного поля, меньшей атомной напряженности, реализуется еще один процесс — так называемый надпороговый процесс многофотониой ионизации. Прямой миогофотонный процесс, рассмотренный в гл. V, является пороговым процессом — ионизация происходит за счет поглощения минимально необходимого (порогового) числа фотонов для выполнения закона сохранения энергии, а именно, К = Ei/uj + 1). Однако ионизация может иметь место и в результате поглощения большего числа фотонов, чем К. Это и есть процесс надпороговой ионизации. [c.165]

Последующие многочисленные эксперименты показали, что в многофотонном пределе 7 1 при ионизации атомов, имеющих несколько элек-тронов во внешней оболочке, всегда помимо однозарядных, образуются и многозарядные ионы — при любой частоте лазерного излучения в диапа-зоне от ближнего инфракрасного до ближнего ультрафиолетового. Един-ственное, что необходимо — интенсивность излучения должна превышать пороговую интенсивность для образования ионов с данной кратностью за-ряда. [c.199]

Заканчивая рассмотрение процесса образования многозарядных ато марных ионов в многофотонном пределе (7 1) при субатомной напря женности поля ( <С ) при частоте излучения, лежащей в оптическом диапазоне (от 0,01 до ОД а), можно резюмировать результаты исследова ний следующим образом [c.224]

В усиливающей среде не аинейные потери могут определяться различными механизмами. Это может быть двухфотонное и многофотонное поглощение, нелинейное рассеяние различных видов, выход излучения за пределы активной среды при значительном увеличении расходимости вследствие самофокусировки, линейной и нелинейной дифракции, нелинейных аберраций и т. д. [c.197]

В многофотоином пределе (7 1) измерение величины К является типичным экспериментом, указывающим на прямой характер процесса многофотонной ноннзацин, т.е. на отсутствие промежуточных резонансов (см. ниже гл. V, VI). При измерении величины К по соотношению (3.6) точность полученных результатов в основном определяется стабильностью режима работы лазера и конкретно стабильностью величин 5 и т за большое число импульсов излучения. Очевидно, что точность измерения величины К тем хуже, чем больше ее значение. [c.66]

Лазерное излучение. Уменьшение длительности импульса лазерного из-лучения видимого диапазона частот достигло своего предела — форми-руются импульсы длительностью в несколько фемтосекунд [3.29-3.30 Использование ультракоротких импульсов излучения при исследовании процесса многофотонной ионизации атомов представляет интерес с различных точек зрения [3.31]. В качестве примеров можно привести иссле-дования промежуточных резонансов, индуцированным внешним полем, и остаточной заселенности в высоковозбужденных состояниях (см. гл. VI). [c.76]

Однако в работе [5.18] было показано, что правило Бете хорошо соблю-дается только в случае больших главных и орбитальных квантовых чисел, т.е., в квазиклассическом пределе. Поэтому, на первый взгляд, соотношение (5.7) не должно было бы выполняться для многофотонной ионизации атома водорода, поскольку при линейной поляризации поля возможны каналы с малым орбитальным моментом на всех этапах поглощения фотонов, в отличие от поля циркулярной поляризации. Тем не менее, для малофотонных процессов соотношение (5.7) соблюдается. Например, для двухфотонной ионизации причиной его выполнения является тот простой факт, что при фактическом [c.121]

Как правило, измерения многофотонных сечений проводились так называемым относительным л-ттодом [5.1, 5.3], связанным с наблюдением насыщения выхода ионов при увеличении интенсивности излучения (т.е. при условии WT 1). Однако, как следует из этих же работ, в условиях, когда насыщен выход однозарядных ионов, образуется уже большое число двухзарядных ионов [5.53]. Сейчас уже хорошо известно, что процесс образования двухзарядных ионов в этих условиях носит каскадный характер (см. гл. VIII), т.е, двухзарядные ионы образуются при отрыве второго электрона от однозарядных ионов, ранее образованных в том же импульсе лазерного излучения, в том числе, и в возбужденных состояниях [5.54]. Тем самым число однозарядных ионов уменьшается, и величина вероятности ионизации и многофотонного сечения ионизации, измеренные в таком эксперименте, оказываются заниженными. Этот фактор лежит в пределах от 10% до 100% (гл. VIII). [c.134]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...